振動と同期の数学的思考法Ⅰ

総説
振動と同期の数学的思考法Ⅰ
郡宏✉
お茶の水女子大学お茶大アカデミック・プロダクション＆ＪＳＴさきがけ研究者
１．はじめに
に書いた文献［１］の内容を、生物学者向けにより
生物では、様々なタイプの周期的な活動が営まれ
丁寧に加筆したものである。その中で数学的内容は
ており、これらは生物リズムと呼ばれる。その代表
かなり省略しているので、興味のある方は文献
例が概日リズムであるが、その他にも心臓の拍動、
［１］も合わせてご覧頂きたい。
歩行や羽ばたきなどの運動、発生における体節形成
著者の専門は数理物理学で、振動現象や同期現象
など、重要な生命機能を担っているものが多数あ
の数理的な研究を行っている。その応用範囲は、体
る。
内時計以外の生物リズムや、あるいは化学反応など
ほとんどの生物リズムの背後には同期現象があ
に多岐にわたる。この解説ではそういった様々な題
る。分子や細胞といった小さなレベルで作られたリ
材に触れる。読者にとって何かしら参考になること
ズムの集団が同期し、組織や個体レベルの大きなリ
があるのではと期待している。
ズムを作り出す。自発的にリズムを刻めるユニット
今回の記事を読まれた方は、著者にフィードバッ
は自励振動子、あるいは単に振動子と呼ばれる。振
クをしていただければ幸いである。次回の解説の改
動子の実体は、分子や細胞、あるいは個体など、
善に役立てたいと思う。
様々な可能性がある。振動子は必ずしも最小ユニッ
トを指し示すわけではなく、振動子集団が同期して
２．生物リズムの例：ホタルと心臓
作られたリズムを振動子と呼ぶことも多い。生命現
導入として、体内時計以外の生物リズムの例を２
象は分子スケールから個体や個体集団のスケールま
つ紹介する。
で階層的に構成されていることが多く、生物リズム
もその例に漏れない。
ホタル
この解説では、ここのユニットの示す振動現象や
同期現象の有名な例としてホタルの集団発光が知
ユニットの集団の同期現象を数学的にどのように記
られている。東南アジアでは、幾万ものホタルが集
述し、また、その結果どのようなことがわかるのか
まって、一斉に同期して明滅することがある
を解説する。読者の中には大学で数学を学んでない
［２］
。ホタルは光を感じると、次に光るタイミング
方もいると思うので、高校の数学の知識があれば理
が変化する。これがホタル間の相互作用となり、結
解できるように丁寧な解説を試みている。また、と
果的に大集団の同期現象が引き起こされる。文献
ころどころ「問」と太字で示した演習問題があるの
［３］ではホタルと概日リズムの同期現象の類似性
で、実際に手を動かして解いて頂くと、理解を深め
が議論されており、ホタルの光に対する位相反応曲
るのに役立つと思う。
線も示されている。
解説は２回にわたる。今回は、振動現象を具体的
著者は京都の町中にある疎水（運河）でホタルを
に考えながら、ダイナミクスを数学的に取り扱うた
観察したが、確信できるような同期は見られなかっ
めに不可欠な物理学と数学の基礎を学ぶことに重き
た。しかし、志賀高原にあるゲンジボタルの生息地
を置いている。そして次回に同期現象の数理を解説
では、ホタルの明滅が広範囲にわたって長時間同期
する予定である。
しているのを確認できた。志賀高原の夜はかなり暗
この解説の一部は、数学や物理学を学ぶ学生向け
く、そのため同期するのに必要な十分強い相互作用
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時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
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があったのだと著者は考えている。
３．リズムの基本性質
また空間的なパターンも興味深い。テレビ番組な
生物リズムには２つの重要な性質がある。外部刺
どでホタルの集団同期の映像を見ると、発光のタイ
激に対する安定性と応答性である。
ミングが広い範囲で同時に点滅する場合だけでな
く、波状であったり、また少し離れた場所で発光の
３. １安定性
タイミングが反転している（つまり逆相の状態にあ
生物リズムは安定である。例えば、運動した直後
る）ように見える場合も確認できる。あるホタルの
の拍動は安静にしていた時の状態とは異なっている
発光が、その近くのホタルにより強く影響を受ける
が、しばらく休めば再び安静時の拍動に戻るであろ
とすれば、空間的なパターンが出ることは自然であ
う。また、歩いている時に地面に多少でこぼこが
ろう。
あっても、無意識に運動が調節され、一定のペース
で歩き続けることができる。また、多少の坂道で
心臓
も、歩行のスピードは変わるだろうが、やはり安定
心臓の拍動リズムは洞房結節と呼ばれる部位の電
して歩き続けることができる。
気的活動がペースメーカとなって作られている。洞
このような安定性は生物分野では恒常性（ホメオ
房結節は、ペースメーカ細胞と呼ばれる細胞の集団
スタシス）と呼ばれる。恒常性とは生命が状態を一
が密集した組織である。ペースメーカ細胞は単体で
定に保とうとする性質のことである。つまり、何ら
も電気的な振動を作り出すことができる振動子であ
かの作用が外部から加わったときに、それを打ち消
る。
すような作用、いわゆる負のフィードバックが作動
洞房結節の電気的活動は、心臓全体を電気的な波
することを示唆している。
として伝播する。ほとんどの心筋細胞は、ある程度
安定なリズムは生物リズムに限らず広く見られ
大きな電気的刺激があったときにだけ一過性の強い
る。機械式のメトロノームや振り子時計が好例であ
電気的活動を示す。このように閾値を超える入力に
る。ここで、安定の意味を明確にするために、振り
対して、入力よりも大きな反応を示すユニットは興
子とメトロノームの差を考えてみよう。
奮子（excitable unit）と呼ばれる。細胞の収縮
摩擦のない振り子があるとして、それを突いた場
は、この一過性の電気活動によって引き起こされ
合を想定しよう。突けば、振動の振幅が変化する。
る。つまり、振動子の電気的活動を興奮子がリレー
どんなに軽く突いても振幅が変化し、もとの振動状
して、心臓全体で適切な収縮パターンを作り出して
態には戻らない。あるいは振り子に摩擦が少しでも
いる。
あれば、振動は減衰していき、やがて止まってしま
正常な収縮パターンと全く異なる複雑な時空間パ
う。この意味で振り子のリズムは安定ではない。
ターンが生成される場合がある。突然死を引き起こ
一方メトロノームはどうであろうか？もし手元
す心室細動では、回転するらせん状の波、いわゆる
にあれば次のような実験して欲しい（図１）。針を
スパイラルパターンがいくつも現れ、秩序だった収
目一杯振った状態にして手を離す。すると針は振動
縮が行えなくなる。振動子や興奮子の集団では単純
しながら、やがてある一定の振幅を持った振動に落
な同期現象以外にも多種多様なダイナミクスが現れ
ち着く。一方、針を少しだけ振った状態にして手を
る［４］
。
離す。あまり振り幅が小さいと振動は減衰してやが
なお、洞房結節が何らかの理由で働かなくなる
て止まってしまうのだが、ある程度以上の振り幅か
と、洞房結節よりも下部にある房室結節という部位
ら始めれば、振動の振幅は時間とともに大きくなっ
が代わりに心臓のペースメーカとなることが知られ
ていき、やがてある一定の振幅を持った振動に落ち
ている。房室結節の振動数は洞房結節よりも低いた
着く。この最終的な振幅は初期の振幅の大小によら
め、房室結節がペースメーカになると心拍数の低
い、いわゆる徐脈の状態となる。洞房結節が正常に
働いているときは、房室結節の振動は洞房結節のも
のに同期していると考えられる。正常なときに、房
室結節が洞房結節の活動を邪魔しないために、房室
結節の振動数が低くなっているのではないかと、著
者は想像している。
図１：メトロノームの振動、初期状態に寄らず同じ振
動状態に落ち着く。
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３. ２応答性
安定な振動子になんらかの刺激を加えても、やが
てもとの振動状態に戻る。しかしこの時、刺激を与
えなかった場合に比べると、振動の位相がずれてい
るはずである。メトロノームの針をいじれば位相が
ずれることは容易に想像ができる。
一般に、位相の変化の大きさは、刺激を与えたと
図２：メトロノームの１周期におけるエネルギー収支
の振幅依存性。交点 A ＊に自発的に収束し、そこでは得
るエネルギーと失うエネルギーがバランスする。
きの位相に依存し、それをグラフにしたものが位相
反応曲線（位相応答曲線とも呼ばれる）である。代
表例が概日リズムの光の刺激に対する位相反応曲線
である。前節ではホタルの位相反応曲線についても
ない。さらに、振動しているメトロノームを軽く振
触れたが、他にも、化学反応で作られる振動子や周
るなりして乱れを加えても、少し時間がたてば、再
期的な電気活動をする神経細胞など、様々な振動現
びもとの振動状態に戻る様子が観察できる。また多
象について調べられている［５、６］
。位相応答曲
少、接合部分が汚れるなどして摩擦が増えても、上
線は、後で数理モデルで解説するとおり、同期現象
述の性質は失われない。この意味で、メトロノーム
の性質を理解する上で極めて重要な役割を果たす。
のリズムは安定である。
なお、位相反応曲線は刺激の強さによっても関数
メトロノームにおけるリズムの安定化機構は次の
形が変化することに注意しておく。つまり、刺激の
ように説明できる（図２）。メトロノームの針の運
大きさと反応の大きさは必ずしも比例しない。
動は、摩擦などによって減衰する。一周期の間に摩
まとめると、安定性は振動の大きさに関するもの
擦によって失うエネルギーは、振動の振幅 A が大
で、例えばメトロノームの場合では、針はある安定
きいと、摩擦を受ける距離が増加し、その結果、よ
な振れ幅を持っており、初期条件や摂動によって一
りたくさんのエネルギーを失う。一方、針には、中
時的には変化するものの、次第にある一定の振れ幅
央付近を通過するときに運動している方向に弾かれ
に落ち着く。一方、応答性は振動の位相に関するも
る仕組みがある。弾くのに必要なエネルギーはゼン
のである。位相はずれてしまうと、時刻のずれた時
マイに蓄えられている。このとき、ゼンマイから得
計と同様、何もしなければずれっぱなしである。
るエネルギーの大きさは、振幅にはあまり関係しな
い。これをグラフにしたのが図２である。振幅が大
４．物理学入門
きいと、失うエネルギー Eout の方が得るエネル
さて、本稿の目的は、生物リズムの数理的な取り
ギー Ein よりも大きい。従って振幅は小さくなって
扱い方法を解説することである。しかしその前に、
いく。一方、振幅が小さいと、得るエネルギーの方
生物リズムに限らず、物質の運動や状態の時間変化
が失うエネルギーよりも大きいため、振幅は大きく
を表現する微分方程式の基礎を知らなければならな
なっていく。その結果、エネルギー収支がバランス
い。そこで、まずは微分方程式の起源とも言える
＊
する交点 A = A に、メトロノームは自発的にたど
り着く。図２の Eout と Ein は直線で描いたが、同様
ニュートン方程式から始めよう。つまり、物理学
（力学）の基本を少しおさらいする。
の大小関係で交点を持ってさえすればどのような曲
物体の運動はニュートン方程式 ma = F によって
線でも話は同じである。
記述できる。この方程式は物体の質量 m と加速
エネルギー収支による安定化機構は、機械的な振
度 a をかけたものは、物質にかけられた力 F と一
動子では一般的に成り立つであろう。生物リズムに
致するという、力学の基本法則を表現している。以
おいても、時間的に定常な振動現象が観測されてい
下では簡単のため m = １とする。
るということはエネルギーの収支が合っているいる
はずである。しかし、これが生物リズムの安定性の
４. １バネ振り子の運動
原理と言えるのか、著者はわかっていない。また、
具体的にバネ振り子の運動を考え、微分方程式と
たとえそうであっても、そのような考え方が生物リ
振動現象の基礎をおさえよう。ここで言うバネ振り
ズムの理解に役立つのかもわからない。さらなる考
子とは、バネの先の重りが水平に運動する系である
察が必要である。
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（図３）。重りの位置 x の原点 x = ０をバネの自然長
3
(a)
(b)
2
2
1
x
1
v
0
0
-1
-1
-2
-2
-3
3
-3
0
5
10
15
t
-3 -2 -1 0
x
1
2
3
図３：バネ振動子。バネが自然長のときの重りの位置
を x = ０としている。
図４：調和振動。
（a）時系列。
（b）相平面における軌
道。３つの異なる振幅と初期位相を表示。
の位置とする。バネは重りに対してバネの伸びに比
なお、今回のように空間が２次元である場合は特
例した力 F =−kx を与えるとする。力は伸びの方向
,
に、相平面と呼ばれることが多い。さらに、
（
（x
（t ）
と逆向きに働くためにマイナス符号がついている。
（t）
）
）の軌跡は軌道と呼ばれる。周期解の場合は
v
ある時刻 t における質点の速度 v（t）は位置 x（t）
周期軌道、あるいは、軌道が閉曲線となることから
の時間微分 dx/dt であり、加速度 a（t）
は速度 v（t）
閉軌道と呼ばれる。ここで、状態空間の一点を指定
2
2
をさらに時間微分した d x/dt であるので、バネ振
すると、振動の振幅 A と位相ωt+θが一意に決ま
り子の運動を表すニュートン方程式は
り、その後の運動が完全に特定される事に注意しよ
d 2x
= −kx
dt 2
う。そのため、状態空間を使うと、系の示すダイナ
（１）
ミクスを包括的に理解しやすい。理論研究者がしば
しば状態空間を用いるのはこのためである。是非、
という微分方程式で表される。ここでは摩擦などの
図４（b）のようなプロットの仕方に慣れて頂きた
減衰力は完全に無視している。重りの位置 x は時間
い。
の関数 x（t）であることに注意する。一般に微分方程
式（２）を式（１）に代入することにより、式
式を満たす時間の関数 x
（t）は、微分方程式の解と呼
（２）が確かに式（１）を満たしていることと、ω
=√￣
k であることがわかる（問）。しかし、A とθを
ばれる。微分方程式（１）の解は簡単で
決定する条件がこの微分方程式からは得られないこ
x(t) = A sin(ωt +θ)
（２）
とに注意しよう。このような定数は任意定数と呼ば
れる。A ははじめにばね振り子をどのくらい引っ張
である（図４a）。ここでω、A、θは、それぞれ、
るかによって決定される。またθは t = ０のときの
振動の振動数、振幅、初期位相と呼ばれる。またこ
振動の位相でこれも我々が決められる。つまり、
のようにsin（あるいはcos）関数で表される振動は
A とθは、t = ０で振動をどのような状態に設定す
調和振動と呼ばれる。なお、速度 v は v = dx/dt なの
るかによって決定される。これは初期条件と呼ばれ
で、式（２）を時間微分することにより
る。
振幅 A が任意であることをさらに注意深く考察
v( t) = Aω cos(ωt+θ)
（３）
しよう。バネ振り子を突くなど何かしらの操作を行
うと、バネ振り子の振幅は変化する。すると、また
を得る。
外から操作をしない限りは、その変化した振幅が
この解の振動周期 T は位相が２π増加するのに必
ずっと保たれる。これは図４bの相平面で考える
要な時間なのでωT = 2πより、T = 2π/ωである。
と、異なる閉軌道に遷移することを意味する。バネ
ここで x
（t）
=x
（ t + T ）がどのようなtについても成
振り子が安定性を持っていないことは、振幅 A が
り立つことに注意する（問．ヒント：式（２）
任意であることから自然に理解できる。
の t を t + T とし、ωT = ２πを使う）。このような
解は周期解と呼ばれる。周期解の様子は、x
（t）を時
４. ２エネルギー保存則
間の関数ではなく、x と v の平面に、各時刻 t の状態
ここで別の見方をする。
点（（t）
）を表示するとよくわかる（図４b）
。
x ,（
v t）
まず式（１）の両辺に v を乗じる。v = dx/dt にあ
このような空間は状態空間や相空間などと呼ばる。
ることに注意する。このとき左辺は
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dx d 2x
d
=
dt dt2
dt
1 2
v
2
（４）
d 2x
= −k1 x −k2 x 3
dt 2
（９）
のような系を考える。再び両辺に v を乗じて書き直
と変形できる（問）
。また右辺も同様に
すと
dx
d
− kx = −
dt
dt
1 2
kx
2
（５）
d
dt
1
1 2 1
v + k1 x 2 + k2 x 4
2
2
4
=0
（10）
と変形できる（問）
。右辺を左辺に移項すると
を得る（問）。つまりこの系の力学的エネルギーは
d
dt
1 2 1 2
v + kx
2
2
=0
（６）
v2+
E=
k1x2+
k2x4であり、これが保存する。
したがって、この系でも振動振幅は任意である4。
非線形バネ振り子の解は式（１）のようには求める
を得る。左辺の括弧の時間微分がゼロということ
ことができないのだが、エネルギー保存則によって
は、括弧の中身が時間的に変化しないことを意味す
振動が安定でないことが結論できる。
る。つまり
また、重力の作用による、いわゆる普通の振り子
では、式（１）の−kx が−mg sin x（ g は重力定数）
1
1
E = v( t) 2 + kx( t) 2
2
2
（７）
に置き換わるが、この場合もエネルギーは保存し、
振動振幅が任意である。
が定数である。この E は力学的エネルギーと呼ば
４. ３減衰振動
れ、これが時間変化しないことはエネルギー保存の
次にエネルギー保存則が破れる例を見よう。簡単
法則と呼ばれる。式（７）の右辺第１項は重りの持
な例としてバネ振り子に、摩擦などといった、運動
つ運動エネルギー、第２項はバネがためる位置エネ
を阻害する力を考える。実は、摩擦の表現は少々難
ルギーで、力学的エネルギーとはこれらの和のこと
しいので、ここでは空気抵抗のような力を考えよ
である。
う。走ったり自転車に乗ったりすれば経験できる通
試しに、式（７）に式（２）と式（３）を代入
り、自分の速度が上がれば、その運動を阻害する逆
し、ω=√￣
k を使うと
向きの力がより大きく働く。そこで式（１）に、速
度 v に比例した逆向きに力を加えた
1
E = kA2
2
（８）
d 2x
= −kx −2γv
dt 2
（11）
を得る（問）
。式（８）より、E は時間に依存しな
い定数であることが確かめられる。振幅 A はどの
を考える。ここでγは正の定数であり。後で便利な
ような値であれ、一度決めてしまえばそれがずっと
ため２をかけてある。ちなみにこのような力は物理
保たれるのは、エネルギー保存則のためである。
(a)
1
(b)
1
x
0
v
0
エネルギー保存則が成立するのは式（１）で表さ
れるバネ振り子に限らない。保存力と呼ばれる力を
受け、さらに、ゼンマイ駆動や摩擦などといったエ
ネルギーを増減させる要因のない系では、エネル
ギーが保存する。例えば、非線形バネを考える。バ
ネの生み出す力は、小さな変位では変位に比例した
力を生み出すが、大きな変位では比例関係が破れる
のが普通である。そこで
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-1
-1
0
10
20
t
30
-1
0
x
1
図５：減衰振動。
（a）時系列。
（b）相平面における軌
道。x（t）
= e−0.1t sin t 。
（a）の点線は指数関数 e−0.1 t であ
る。
学では粘性力と呼ばれ、２γは粘性抵抗係数であ
動かすとか、かちかちと音を鳴らすとか、時計とし
る。このような系は減衰バネ振り子と呼ばれる。式
_γ< √￣
k の場合には
（11）の解は、０<
て働くために欠かせない仕事も存在する。振り子は
けなげに仕事をしながら、自らは減衰していくので
ある。
x( t) = Ae−γt sin(ωγt +θ)
（12）
しかし、真の時計たる物、これではいけない。倒
れずに仕事し続けなくてはならない。そこで、振り
子時計につるされている重りやメトロノームのゼン
となる（図５）
。式（12）を式（11）に代入するこ
マイのように、振り子にエネルギーが供給される仕
とにより、式（12）が解になっていることが確かめ
組みが必要になる。エネルギーの供給と散逸がある
k−
￣￣
γ を得る（問）
。式（12）
られ、さらにωγ=√￣
とき、自然に安定なリズムが生まれることを３. １
は式（2）で与えられた調和振動が指数関数的に減
節で考察した。ここでは安定なリズムの誕生を数学
衰していくもので、減衰振動と呼ばれる。振動数ωγ
的に考えよう。リミットサイクルの登場である。
は粘性力の効果で調和振動の振動数ω=√￣
k より小
例としてメトロノームを模倣する数理モデルを構
さくなっている。
築する。メトロノームの針は基本的には減衰振動子
式（７）で与えられる力学的エネルギーを調べて
である。しかし、針が中心付近を通過するときに、
みよう。力学的エネルギーは一般には時間の関数 E（t）
その運動方向に力が加わるような仕組みがある。ま
であることに注意する。簡単のためθ=π/ 2とした
ず減衰振動を式（11）の減衰バネ振り子で表す。こ
2
場合の E（０）と E（Tγ ）を比べる。ここでTγ は減
れに、x = ０付近で弾く力を表す p（ x, v ）を加えた
衰振動の周期 Tγ= 2π/ωγである。こうすると、t =
次の運動方程式を考える。
= ０となり、式（７）が楽
０と t = Tγに対して v（t）
−2γTγ
=kA2e
に計算でき、E（0）
= kA2/2, E（Tγ）
/ 2を
得る（問）
。つまり
E( Tγ)
= e−2γTγ
E(0)
（13）
であり、エネルギーが時間とともに指数関数的に減
d 2x
= −kx −γv+ p( x, v) .
dt 2
（14）
関数 p（ x, v ）は次のようなものが適切であろう。
p( x, v) =
p+ ( x) for v > 0,
p−( x) for v < 0.
（15）
少することが確かめられる。なお、エネルギーが失
われることを、エネルギーが散逸するということが
ある。
物質やエネルギーの出入りのある系は開放系、あ
るいは散逸系などと呼ばれる。世の中のほとんどの
系は解放系であり、生命現象に関わる（生）化学反
応や遺伝子の制御ネットワークなども当然そうであ
る。解放系ではエネルギーが保存しないので、調和
振動のように任意の振幅を持つことができる振動現
象は通常現れない。
４. ４リミットサイクル
エネルギーの減衰は、現実の振り子には必ず存在
する。また、考えている系のエネルギーが減少する
ということは、別の系に対して何らかの働きかけ
（物理学で仕事と呼ばれる）を行っているというこ
とである。先ほど考えたような抵抗力は熱などに
なって無為に失われるだけなので振り子にとっては
嬉しくない仕事である。しかし、例えば時計の針を
図６：メトロノームの数理モデル。（a）関数 p（x, v）
。
（b）大小 2つの異なる初期条件からの時系列。（c）
（d）大小２つの異なる初期条件に対する軌道。周期軌
道（リミットサイクル）に接近していく様子がわか
る。パラメータ値は m = １、k = １、γ= 0.2、x1 = 0.01、
x2 = 0.11、p1 =0 .4である。
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
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ここで p +（x）は、x > ０のある限られた領域で正の
４. ６線形と非線形
値を持つ関数であり、p−（x）は p−（x）=−p+（x）
リミットサイクルは微分方程式が非線形でないと
のように p+（x）を反転させたものとする。具体的
現れない。線形な微分方程式とは式（11）のよう
には、図６aのような関数を仮定するが、以下の結
に、変数の１次関数だけで表されるものである。非
果は似たような関数であれば定性的に保たれる。
線形な微分方程式はそれ以外のもの、つまり、xnと
ここで問題に直面する。式（14）の厳密な解は求
いった変数のべきや sin
（x）といった関数が含まれ
まらない。実は、微分方程式の解が求まることはま
る方程式である。
れである。たいていの場合は計算機を使って数値的
線形な微分方程式の特徴は、重ね合わせの原理が
に近似的な解を求める。このような作業は、（計算
成り立つことである。例えば、水たまりで２つ波を
機）シミュレーションや数値積分と呼ばれる。図６
作れば、衝突時に振幅は２つの波を足し合わせたも
bでは２つの異なる初期振幅から振動を始めている
のになり、その後、何も無かったかのように通過す
が、どちらの場合もある振動振幅に接近していく様
る。これはこの系が線形であることを意味する。非
子が見られる。この様子を相平面で見たのが図６c
線形の世界ではもっと複雑なことが起こる。次節に
と図６dである。軌道は、時間と共に、ある閉軌道
紹介する化学反応系の波がその例である。そこでは
に吸い込まれていく様子が確認できる。軌道が、時
波と波は衝突すると消えてしまう。
間無限大（limit）である閉軌道（cycle）になるこ
微分方程式が非線形であることは、因果関係が単
とから、このような振動はリミットサイクルと呼ば
純な１次関数で表せないことを意味する。例えば
れる。
我々がカルシウムをとっても、その摂取量に比例し
て骨が増えるとは限らない。オームの法則の言う電
４. ５その他の振動現象
圧と電流の比例関係も、大きな電圧に対しては成立
安定な振動現象はリミットサイクル以外では、カ
しない。このような非線形な関係（非線形性と呼ば
オス振動が知られている。カオス振動は、リミット
れる）は自然界では一般的なものであり、リミット
サイクルのような一本の閉軌道ではなく何重にも重
サイクルを含め、自然界の複雑な現象を生み出す要
なったようなふくらんだ軌道を持つ。カオスの度合
因となっている。
いには強弱があり、弱い場合はリミットサイクルに
少しノイズがのった程度のものである。何かしらノ
５．安定性の数学的基礎
イジーな振動が観察されたときに、そのノイズの原
化学反応系に現れるリミットサイクルを具体例
因がカオスなのかノイズなのかを区別できる場合が
に、数学的必須概念である解の分類と安定性、そし
あり、実際、化学反応系でそのような研究が行われ
て分岐現象について簡単に解説する。
ている［７］
。しかし、種々のノイズが常に存在す
る生命現象において、リミットサイクルとカオス性
５. １化学反応系の数理モデル
の弱いカオス振動を区別することにどの程度の意味
化学反応系でも振動現象が現れることが知られて
があるか著者にはよくわからない。
おり、その代表例はベロウソフ・ジャボチンスキー
またこれまでは、外から周期的な作用を受けてい
（Belousov-Zhabotinsky, BZ）反応である。BZ 反応
る系を考えてこなかった。例えば、減衰バネ振り子
の概略を説明しよう［８］。BZ 反応は硫酸やマロン
に外から周期的に力をかけた
酸といった数種類の溶液を適切な分量比で混ぜるだ
けで起こる。よくある溶液の組み合わせでは、室温
2
d x
dt 2
= −kx −2γv−c sinΩ t
（16）
では約１分周期で酸化還元反応が繰り返される。そ
れに伴い、溶液の色が還元状態の赤色から酸化状態
の青色へ、そして再び赤色へと鮮やかに変化するた
でもリミットサイクルが現れる。ただし、このよう
め、振動が容易に観測できる。撹拌しながら観察す
に外力によって振動する場合は強制振動と呼んで、
ると、反応液全体でほぼ周期的に酸化還元反応が続
自発的に振動する場合と区別することが多い。な
く。また、ペトリ皿に広げて撹拌せずに観察する
お、外力の振動数Ωが、減衰振動の振動数ωγ と近
と、ターゲットパターンと呼ばれる同心円状の波
いと、より大きな振幅を持つ振動が得られ、これは
や、スパイラルパターンが観察される。
共鳴現象と呼ばれる。
化学反応の中でも実用上極めて重要なものに、金
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 28 ─
B + X → Y + D,
（17c）
X → E.
（17d）
各分子の濃度を対応する小文字で表す。反応式から
わかる通り、a と b は時間と共に減少していくのだ
が、ここでは、その量があまり変化しない程度の時
間領域を考えるか、あるいは量が変化しないように
外部から供給し続けている状況を考えよう（ BZ 反
応の振動もそのような状況においてほぼ定常な振動
が現れる）。よって a と b を定数とし、x と y の時間
変化に着目する。なお、d と e は時間とともに増加
図７：ベロウソフ・ジャボチンスキー反応。ペトリ皿
に反応液を広げると自然と同心円状のパターンがで
き、波がターゲットの外側へ進行する。それぞれのパ
ターンの中心には、埃や皿の傷などといった触媒にな
る要素があり、そこでは化学反応が周りに比べて早く
起こる。中心の反応で生まれた生成物が周りに拡散
し、周囲の振動を誘発することによって波状のパター
ンが生まれる。波と波が衝突すると２つの波は対消滅
し、最終的には早い振動を持つ（つまり波長の短い）
パターンが全体を支配する。この写真は、中心付近の
ターゲットパターンに風をあてて波を壊し、その結果
1組のスパイラルパターンが出現した様子をとったもの
である。Youtube などでムービーが見れるので参照して
いただきたい。伊藤賢太郎氏の提供による。
属表面上で起こる化学反応があるが、そこでもこの
するのだが、反応に寄与しないので考える必要がな
い。
化学反応の反応速度論における基礎的法則である
質量作用の法則にしたがって微分方程式を書き下
す。質量作用の法則では、単位時間あたりに起こる
反応の頻度が分子の濃度の積に比例するとする（例
えば文献［９］を参照）
。例えば y は、式（17c）か
ら bx に比例して増加し、式（17b）からx 2y に比例
して減少する。x についても同様に考えると、結局
2
x㶦 = a + x y −bx −x,
（18a）
2
y㶦 = bx −x y
（18b）
ようなパターンが現れる。例えば燃料電池の触媒に
はプラチナが使われているが、プラチナ表面上で起
を得る。ここで、反応係数（つまり各項の係数）は
こる化学反応は条件によっては振動をおこし、スパ
全て１と仮定している。なお x は dx/dt と同じ
イラルパターンが現れることがある。表面化学反応
で x の時間微分を表す。簡潔な記法なのでよく使わ
の複雑な現象については、2007年にノーベル化学賞
れる。うんちくであるが、dx/dt はライプニッツの
を受賞した Ertl の先駆的研究が有名である。
記法、xはニュートンの記法と呼ばれ、それぞれ
3
3
BZ 反応の空間パターンは、心筋細胞集団で見ら
「ディエックスディティ」
、
「エックスドット」
れるパターンとも著しい類似性がある。ターゲット
と発音するのが普通である。前者を「ディティブ
パターンやスパイラルパターンは、振動子や興奮子
ンノディエックス」と言うと、潜りだとばれる
の集団が拡散性の物質で相互作用するとき、その実
（※そう言う物理学者もたまに見かけるが）
。
体に依らず広く現れる。
BZ 反応は多くの素過程からなっており、その数
５. ２数値シミュレーション
理モデルをまじめに構築すると極めて複雑なものと
まずブラッセレータの数値シミュレーション結果
なる。そこでここでは、プリゴジンらによって考案
を見てみよう（図８）。a = 1.0 に固定する。b の値に
されたブラッセレータ（Brusselator）と呼ばれる
よって、減衰振動（８a）とリミットサイクル（図
仮想的な化学反応系を紹介する。ブラッセレータの
８b）が得られることが確認できる。b 値依存性を
化学反応は次の反応式で表される。
もう少し詳しく見るために、様々な値の b に対し
て、振動振幅と振動周期を調べた（図９）
。図９で
A → X,
（17a）
は、各bの値に対し、初期の遷移過程を取り除くた
2X + Y → 3X,
（17b）
めに十分数値シミュレーションを走らせた後に、
x（t）
の最大値 xmax と最小値 xmin 、および、振動周期を調
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 29 ─
(a)
x, y
(b)
x
y
3
2
x, y
や、Bを増やしていくと、減衰振動からリミットサ
3
イクルに変化することを予言できる人は、相当の際
2
物である。ところが、さほど難しくない数学を使う
1
1
0
0
と誰でもそのような際物になれることを、これから
説明する。
0
10
20
t
30
40
0
10
20
t
30
40
５. ３平衡解の安定性とリミットサイクル
図８：ブラッセレータの時系列。
（a）減衰振動。
（b）
リミットサイクル。パラメタ値：a = 1.0、
（a）b = 1.8、
（b）b = 2.3。初期値：x（0）= 1.0、y（0）
= 2.0。
さきほどの数値シミュレーション結果はかなりの
部分を数学的に説明することができる。まずは平衡
3
3
解の安定性を調べよう。式（18）で x = y = ０と置
くと x と y に対する連立方程式が得られ、それを解
(a)
2.5
2
x
xmax
xmin
(b)
10
くと
9
1.5
τ
1
8
7
0.5
1.8
2
2.2
2.4
6
2
b
3
4
b
図９：ブラッセレータの（a）振動振幅と（b）振動周
期。a = 1.0。
x = a， y =
b
a
（19）
を得る（問）
。この解は時間微分が０であるという
条件から出てきているので、時間的に変化しない定
常な状態を表す。このような解は平衡解と呼ばれ
る。同じ意味の言葉に定常解や不動点など様々なも
べてプロットしている。b < bcr = 2.0 に対しては定常
のがあるが、ここでは平衡解で統一する。この平衡
状態だが、b > bcr では最大値と最小値が異なり、つ
解は図８aにおいて t →∞で得られる状態に対応し
まり、振動状態になっていることがわかる。また、
ている。
振動の振幅が b = ２付近で急激に大きくなっている
この平衡解は式（18）において全てのパラメタ値
ことが観察できる。
に対して存在しているが、この平衡解が安定な状態
これらの現象の機構を反応式（17）から考察して
を表しているとは限らない。実際、図９aは b = ２
みよう。式（17b）は物質 X が増えると、ますま
で平衡解の安定性が変化していることを示唆してい
す X を増加させるという自己触媒的な表し、X の爆
る。そこで線形安定性を調べよう。ある平衡解の線
発的な増加を可能としている。しかし、この反応に
形安定性とは、ざっくばらんに言うと、その平衡解
は Y が必要である。その Y は式（17c）で生成され
の十分近くに初期状態を選んだときに時間とともに
るが X の量に比例した程度しか作られない。その
平衡解に接近していくか、近づきも遠ざかりもしな
ため X の量が大きくなりすぎると、式（17b）
いか、あるいは遠ざかっているかを区別する概念で
で Y がどんどん消費されてしまい、Y が減少する。
ある。それぞれ、その平衡解が漸近安定、中立安
すると式（17b）の反応があまり進まなくなり、や
定、不安定であると表現される。
がて X の増加よりも、式（17c）と式（17d）によ
線形安定性は以下のように調べる。まず、平衡解
る X の減少が勝ってしまう。しかし少し時間がた
から少しずれた状態を
ち X が十分減れば、Y はまた増加できる。する
と X の爆発的増加が再び始まる。図８の時系列を
x( t) = a + 侏 x( t) ,
（20a）
b
+ 侏 y( t)
a
（20b）
注意深く見ると、このようなシナリオで x と y が増
減を繰り返していく様子がわかる。
y( t) =
しかしこのような言葉による説明に確信を持つの
は難しい。本当かという疑念が常につきまとう。ま
と表現する。ここでΔx はΔと x のかけ算ではな
た、この説明によって X と Y が増減を繰り返すこ
く、セットで１つの量を表した普通の変数である。
とはなんとなく想像がつくが、その振動が減衰して
小さい量（微小量）を表現するときによく使われる
いくのか、あるいは、リミットサイクルになること
記法である。
が可能であるのかは、皆目見当がつかない。いわん
次に、式（18）を Δx、 Δy に対して線形化す
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 30 ─
る。線形化とは次のような作業である。式（18b）
に増大するのか減少するのかを調べる。減少する場
に式（20）を代入する。すると
合が漸近安定である。この微分方程式を解く直感的
な方法は、線形な微分方程式において解は指数関数
d
dt
b
+侏 y
a
−( a + 侏 x) 2
の重ね合わせで書き表されることを利用する解法で
= b ( a + 侏 x)
ある。まずはだまされたと思って、次の式
b
+侏 y
a
侏 x = αeλt,
侏 y = βeλt
（26）
（21）
を式（24）と式（23）に代入する。そして得られる
・y である。右辺を展開すると結局
となる。左辺はΔ
λ2 + ( a 2 −b + 1) λ+ a 2 = 0
b
侏㶦 y = −b侏 x −a 2 侏 y + 侏 x 2
a
−2a侏 x侏 y −侏 x 2 侏 y
２式からα/βを消去する事によって
（22）
を得る（問）
。ここでΔx とΔy が十分小さい量だと
（27）
というλの２次方程式を得る（問）。これを解くと
λ=
−( a2 −b + 1) ±
2
( a2 −b + 1) 2 −4a
2
（28）
する。例えば、0.01くらいを想像してみよう。する
とΔx2やΔxΔyといった高次の量は 0.0001といった
非常に小さい量となる。そこでこれらの高次の項を
が得られる（問）
。ここでルートの中が負、つまり
全て無視すると
λが複素数である状況に限定する。このとき
2
侏㶦 y = −b侏 x −a 侏 y
（23）
λ= µ ±iω
（29）
を得る。このような近似は、微小量の１次の項（つ
￣
１）で、 μ=
と置ける。ただし i は虚数単位（ √−
まり線形項）のみを残す作業なので線形化と呼ばれ
4￣
a2￣
−￣
（￣
−b￣￣
+￣
1￣
）2/ 2 は実数
（b−
（a2−１））/ 2 とω=√￣
a2￣
である。小説「博士の愛した数式」（小川洋子著）
る。同様の作業を式（18a）に対して行うと
でも活躍したオイラーの公式により、複素数の指数
侏㶦 x = ( b −1)侏 x + a 侏 y
2
（24）
関数は
λt
µt
e = e (cosωt + i sin ωt )
（30）
を得る（問）。なお、どのような大きさの微小量を
無視するかを明確に示すときには、
と表される。しかし、これをこのまま使うと式
侏㶦 y = −b侏x −a 2 侏 y
+ O (侏 x 2 , 侏 x侏 y, 侏 y 2 )
（26）のΔx やΔy が複素数になってしまい、おかし
（25）
い。実は式（26）では、そもそも右辺の実数部分を
もってΔx やΔy の定義とすべきであった。しか
n
と表記する。ここでO
（X ）はランダウの記号と呼
し、実数部分としてもしなくてもλは正しく求まる
ばれるもので、本来はそこには X の n 次と n 次より
ので通常は式（26）のように置いてしまう。さて、
大きなのべきの項が存在することを意味する。近似
実数部分だけとすると、Δx は
の意味を明確にするのに便利でよく使われる。
次に、式（24）と式（23）の連立微分方程式を解
くことにより微小量Δx とΔy が時間の経過ととも
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 31 ─
ようとする。これらがバランスするところにリミッ
µt
侏 x ∝e cosωt
（31）
トサイクルが生まれる。
５. ４分岐
という解を持つことになる。
非線形系（非線形な微分方程式によって記述され
るシステム）においてパラメタ値を変化させていっ
式（31）は減衰振動で現れた式（12）と同じもので
たときに、ある解の安定性が変化したり、あるい
ある。この解は振動数ωで振動し、振動振幅はμ<
は、解が生まれたり消失したりするとしよう。この
０の場合は時間とともに指数関数的に減少する。し
とき、系には定性的な変化が起きる。このような変
かし今回はμ> ０の場合があり得る。このとき振動
化が起こることは分岐と呼ばれる。分岐と呼ばれる
振幅はどんどん大きくなるので、この平衡解は不安
のは図９aにも見られるとおり、解があたかも枝分
定である。そしてμ= ０のときが中立安定である。
かれしているように見えることに起因する。分岐が
2
2
）
/ 2 なので、bc = a + 1 とすると、
μ=（b−
（a + 1 ）
起こるパラメタ値を分岐点と呼ぶ。ブラッセレータ
では b = bc が分岐点である。
b <b c のとき：平衡解は漸近安定
分岐には様々な種類がある。今回ブラッセレー
ターで見たように平衡解の安定性を特徴付ける固有
b = bc のとき：平衡解は中立安定
b > bc のとき：平衡解は不安定
値γが分岐点で純虚数となる場合は、ホップ分岐と
呼ばれる。ホップ分岐はリミットサイクルが現れる
典型的なシナリオである。しかしホップ分岐はリ
ミットサイクルが現れる十分条件にはなっていな
と分類できることがわかる。図８や図９では a = １
い。ホップ分岐は超臨界ホップ分岐と亜臨界ホップ
なので bc = ２であり、確かに b > ２で平衡解が得ら
分岐の２種類に分類され、これは非線形性によって
れなくなっている。
決まる。数学的にはどちらが起こるかは五分五分で
なおλは固有値と呼ばれる。固有値は線形代数に
ある。超臨界ホップ分岐とは、平衡解が不安定化す
おける言葉である。解の安定性と線形代数の関係
る分岐点を「超」えたところに振幅の小さいリミッ
は、5. 5 節で簡単に触れる。
トサイクルが現れる状況で、今回紹介した例はこれ
さて、b > bc では平衡解が不安定であることがわ
にあたる。この場合は必ずリミットサイクルが現れ
かったが、するとどうなるのであろう？式（31）に
る。
したがうと、解は振動しながらやがて無限大に発散
これに対し、亜臨界ホップ分岐とは、分岐点から
してしまう。しかし現実の系でこのような発散が起
逆向きに不安定なリミットサイクル解が現れる状況
こるとは思えない。ここで、式（31）の基になって
である。この場合も、分岐点を超えた領域で大きな
いる式（24）と式（23）が、そもそも小さなΔx と
振幅のリミットサイクルが現れることがよくある。
Δy を仮定して導いたものであることを思いだそ
詳しくは文献［10］に詳しい。超臨界ホップ分岐と
う。 Δx と Δy が大きくなっていくと、やがて式
亜臨界ホップ分岐は英語ではそれぞれsupercritical
（25）のにある高次の項が１次の項と同じくらいの
Hopf bifurcationとsubcritical Hopf bifurcationと呼
大きさになり、それらを無視することができなくな
ばれる。
り、式（31）の解は正しくなくなる。系の非線形性
が効いてくるのである。
５. ５線形代数を使った取り扱い方
一般に非線形性といっても様々な効果が含まれる
5. 3 節で解の安定性を調べるとき式（26）を用い
が、非線形性のよくある役割の１つは量が大きくな
たが、よりプロフェッショナルな方法は線形代数を
りすぎるのを防ぐことである。ブラッセレータにお
用いる事である。
ける振動現象は、平衡点の不安定性と、非線形性に
次のように微小量を縦に並べたベクトルξを定義
よる頭打ちの効果で説明ができる。つまり、平衡点
する。
の近傍では、線形項の効果により、振動振幅をより
大きくしようとする。一方、平衡点から遠く離れる
と、非線形項の効果によって、逆に振動振幅を抑え
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 32 ─
侏x
ξ=
（32）
侏y
1
f (R ) =
1+
→
n
R
R0
（35）
.
ベクトルは、ξのように矢印を使うこともあるが、
ここで n はヒル係数と呼ばれ、抑制因子の協同効果
ξのように太字で表記することも多い。さて、この
= 0.5 ）とな
を現す。R0は抑制の効果が半分（ f（R0）
ベクトルを使うと、式（24）と式（23）はまと
る制御因子の量である。図10にいくつかのn に対し
てグラフを書いた。n が大きくなるほど R0を境によ
㶦 Lξ, L =
ξ=
b −1
a2
−b
−a 2
（33）
りシャープに抑制がかかる様子がわかる。
さて、抑制因子 R（t）をどのように決めればいい
だろう。通常は R は P によって生成が活性化される
と表記できる。この線形化したときに現れる行
とか、その後複合体を作るとか、核の内外を移動す
列L はヤコビ行列と呼ばれる。
るとか、そのような様々な過程を微分方程式で書き
解の線形安定性はヤコビ行列 L の固有値問題に
表す。しかし、これを単純化すれば、R（t）は、あ
よって解析できる。固有値問題とは、式 Lu =λu を
る時間の後に P（t）と似た増減を示すということで
満たすλとゼロでないベクトル u の組を探す問題で
ある。そこで、次のように表現してしまう。
ある。λは固有値、u は固有ベクトルと呼ばれる。
E を単位行列（対角成分が１で残りは１）の行列と
すると、固有値は L−λE の行列式が０であるとい
（36）
R(t) = P ( t −δ) .
う条件（固有方程式と呼ばれる）から得られる（線
形代数のあらゆる教科書に載っているのでそちらを
ここでαは時間遅れを表す。こうすれば、この数理
参照。例えば文献［11］を奨める）。式（33）
モデルの変数は実質的に P（t）のみであり、またパ
のL に対しては固有方程式は式（27）が得られ、結
ラメタもv、k、R0、n、δの５つだけである。また
局、式（28）の固有値が求まる。
これらのパラメタは、時間 t と変数 P（t）を適当に変
この例だと線形代数の威力はわかりづらいが、さ
換することによって２つ減らして考えることが可能
らに高度な数学的解析を行うときには線形代数が必
であり、結局３つのみを考えれば十分であるのだ
須になる。
n=1
n=2.5
n=5
1
６．概日リズムのモデル
f(R) 0.5
最後にリミットサイクル振動を示す概日リズムの
数理モデルを１つ紹介する。概日リズムの数理モデ
0
ルは様々なものが提案されている。ここでは、文献
0
R0
［12］で提案されているとてもシンプルなモデルを
紹介する。
2R0
3R0
R
図10：式（35）のグラフ。
この数理モデルでは、時計遺伝子によって作られ
る時計タンパクの量を P（t）とし、その時間発展を
次の微分方程式で表現する。
dP
= vf ( R) −kP.
dt
(a)
2
(b)
1.5
P
（34）
右辺第二項はタンパク質の分解を表し、パラメタk
は分解レートである。右辺第一項はタンパク質の合
成を表し、パラメタ v は発現レートである。しかし
タンパク質の発現は抑制因子 R（t）によって抑制さ
れるとし、その効果を次の関数 f（R）
で表す。
1.5
1
R
0.5
0
2
1
0.5
0
23
46
t
69
0
0
0.5
1
1.5
2
P
図11：概日リズムモデル（式（34）
）の（a）時系列と
（b）相平面（P、R）での周期軌道。十分時間が経過
し、周期軌道に十分接近した状態をプロットしてい
る。パラメタ値：v = 1、k = 0.4、R0 = 0.04、n = 2.5、
δ= 8。
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 33 ─
(a)
3
Pmax
Pmin
(a)
手っ取り早く学びたいときに便利である。本解説で
30
period τ
2
P
それでいてわかりやすい。線形代数や微分方程式を
40
1
は計算機シミュレーション結果をいくつか出した。
20
シミュレーションの入門書は多数あり紹介が難しい
10
0
0
3
6
9
12
15
delay δ
0
が、とにかく初歩的なものが必要な方は文献［14］
0
3
6
9
12
15
delay δ
はどうだろうか。C 言語と Fortran 言語のサンプル
プログラムが掲載されている（著者は C 言語でプロ
図12：概日リズムモデル（式（34））の（a）振動振幅
と（b）振動周期の時間遅れδ依存性。パラメタ値：
v = 1、k = 0.4、R0 = 0.04、n = 2.5。
グラミングしている）。この本が理解できれば、
が、ここではこのことには立ち入らない。
要とする方は、数値計算のバイブルとも言える文献
モデルは単純ではあるが、やはり厳密には解けな
ネット上の情報などを検索しながら、なんとか自習
していけるかもしれない。またより高度な知識を必
［15］などを参照していただきたい。
いので、数値シミュレーションでその挙動を確認す
ることになる。このモデルはパラメタ値と初期条件
謝辞
を適切に選べばリミットサイクルを描く（図11）
。
本原稿の内容に関して、重吉康史氏と岩崎秀雄氏
次に、v、k、R0、nを固定し、δのみを変化させて、
に貴重な意見をいただいた。また、森史氏には原稿
時間遅れの効果を調べよう。様々なδに値に対し
を丁寧にチェックしていただいた。ここにお礼を申
て、ある程度時間が経過した後に、変数 P（t）の最
し上げます。
大値 Pmax と最小値 Pmin を計測したものを図12 a に示
した。δ< 2. 1 では、P（t）は平衡解に落ち着いてい
る。一方、δ> 2. 1 ではリミットサイクルである。
詳しい説明はしないが、この転移も 5. 3 節で解説し
参考文献
［１］郡宏，森田善久．生物リズムと力学系．共立
出版，2011．
た Hopf 分岐である。図12 b には振動周期をプロッ
［２］スティーヴン・ストロガッツ［著］
，蔵本由紀
トした。振動周期が時間遅れにほぼ比例して大きく
［監修］
，長尾力［訳］
．Sync（シンク）:なぜ
なっている様子がわかる。このように、時間遅れに
自然はシンクロしたがるのか．早川書房，東
よって振動する系の振動周期は、時間遅れの大きさ
京，2005．
に強く依存する。
［３］J. Buck. Synchronous rhythmic .ashing in .re.
他のパラメタ値を変化させても、振動と非振動状
ies. ii. Q. Rev. Biol ., Vol. 63, p. 265, 1988.
態の転移が起きる。詳しい解析は文献［12］を参照
［４］A. T. Winfree. The Geometry of Biological
していただきたい。
Time . Springer, New York, 2nd edition, 2001.
［５］Istvan Z. Kiss, Craig G. Rusin, Hiroshi Kori,
７．補足
and John L. Hudson. Engineering complex
本解説の最後に、有用な参考文献について補足し
dynamical structures: Sequential patterns
たい。ダイナミクスを解析する分野は、数学分野で
and desynchronization. Science , Vol. 316, pp.
は力学系（dynamical systems）と呼ばれる。文献
1886.1889, 2007.
［13］は常微分方程式の入門書の良書として有名で
［６］R. F. Galán, G. B. Ermentrout, and N. N.
あるが、その６章に力学系について簡潔な説明があ
Urban. E.cient estimation of phase-resetting
る。なお、この本も含め、常微分方程式の解説書で
curves in real neurons and its signi.cance for
は dx/dt ではなく dy/dx の形式で書かれることが多
neural-network modeling. Phys. Rev. Lett.,
いので、その場合は y を物質の量、x を時間として
Vol. 94, p. 158101, 2005.
解釈するとイメージしやすくなる。また、洋書であ
［７］F. Argoul, A. Arneodo, P. Richetti, JC Roux,
るが、文献［10］には力学系の基礎がよくまとめら
and H.L. Swinney. Chem-ical chaos: from
れており、具体例とともにわかりやすく説明されて
hints to con.rmation. Accounts of Chemical
いる。また数学自体を勉強したいときには例えば文
Research , Vol. 20, No. 12, pp. 436.442, 1987.
献［11］をおすすめしたい。この本には大学で学ぶ
道具としての数学の基礎がほぼすべて入っており、
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 34 ─
［８］三池秀敏，森義仁，山口智彦．非平衡系の科
学III．講談社サイエンティフィク，1997．
［９］James Keener and James Sneyd. 数理生理学
〈上〉細胞生理学．日本評論社，2005．中垣俊
之（監訳）
．
［10］S. H. Strogatz. Nonlinear dynamics and
chaos . Westview, 1994.
［11］千葉逸人．これならわかる工学部で学ぶ数学．
プレアデス出版，2009．
［12］M.A. Lema, D.A. Golombek, and J. Echave.
Delay model of the cir-cadian pacemaker.
Journal of theoretical biology , Vol. 204, No. 4,
pp. 565.573, 2000.
［13］矢島信男．常微分方程式．岩波書店，1989．
［14］河村哲也．数値計算の初歩！コンピュータ環
境科学ライブラリー．インデックス出版，
2002．
［15］W. H. Press. Numerical Recipes in C日本語
版：C言語による数値計算のレシピ．技術評
論社，1993．
時間生物学 Vo l . 18 , No . 1（ 2 0 1 2 ）
─ 35 ─

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